ФИЗИКА ПЛАЗМЫ, 2014, том 40, № 11, с. 1025-1034
УСКОРЕНИЕ ЧАСТИЦ ^^^^^^^^^^^^ В ПЛАЗМЕ
УДК 533.9.082.7
МАЛОГАБАРИТНЫЕ ПЛАЗМЕННЫЕ ДИОДЫ С МАГНИТНОЙ ИЗОЛЯЦИЕЙ ДЛЯ ГЕНЕРАЦИИ НЕЙТРОНОВ
© 2014 г. А. Н. Диденко, А. Е. Шиканов, К. И. Козловский, В. Л. Шатохин, Д. Д. Пономарев
Национальный исследовательский ядерный университет "МИФИ", Москва, Россия e-mail:ponomarev@intelkomp.ru, cozlowskij2013@yandex.ru Поступила в редакцию 05.03.2013 г. Окончательный вариант получен 12.05.2014 г.
Приводятся результаты экспериментальных и теоретических исследований ускорения дейтронов в малогабаритных плазменных ионных диодах с магнитной изоляцией. Рассмотрены вопросы создания ускорительных трубок и генераторов нейтронов на их основе на базе диодов с магнитной изоляцией. Даны оценки перспектив создания малогабаритных генераторов нейтронов с нейтронным потоком в полный телесный угол 1010—1012 нейтр/с.
DOI: 10.7868/S0367292114100023
1. ВВЕДЕНИЕ
В настоящее время малогабаритные генераторы быстрых нейтронов широко применяются для экспрессного обнаружения скрытых опасных предметов, нейтронного каротажа нефтегазовых и рудных скважин, радиационной томографии, элементного анализа состава вещества и радиационной терапии [1, 2]. Для эффективного решения этих задач требуются управляемые нейтронные излучатели с поперечным размером не более 0.1 м, способные генерировать в полный телесный угол потоки быстрых нейтронов, превышающие 109 н/с.
Указанные параметры могут быть обеспечены с использованием вакуумных ускорительных трубок, в которых генерация нейтронов осуществляется при взаимодействии дейтронов, ускоренных в диодной системе, с металлической мишенью, содержащей тритий в окклюдированном состоянии. Дейтроны в подобных устройствах образуются в электродных пятнах вакуумной дуги или лазерной плазме.
В МИФИ в течение 30 лет проводятся работы по исследованию малогабаритных плазменных диодных ускорителей нуклидов водорода для генерации быстрых нейтронов в реакциях п)3Не и Т(ё, п)4Не. Одним из направлений этих работ было исследование коаксиальных диодных систем для ускорения дейтронов с внутренним плазменным анодом и магнитной системой подавления электронной проводимости, а также контрагирования плазмы [3]. При этом эффективное подавление электронной проводимости является при создании малогабаритных импульсных генераторов нейтронов важным факто-
ром, так как позволяет существенно уменьшить энергетическую цену излучаемых нейтронов и габариты высоковольтного источника.
Следует заметить, что одновременно в ряде организаций также проводились исследования ионных диодов с магнитной изоляцией в рамках термоядерных программ (см., например, [4—6]). В этих работах рассматривались мощные ионные диоды с энергией ускоренных ионов ~(1—10) МэВ. Данная работа посвящена исследованию малогабаритных ионных диодов для генерации нейтронов, с амплитудой ускоряющего импульса <0.2 МВ и запасаемой в емкостных накопителях энергией <1 Дж, определяемыми спецификой их использования при решении задач, перечисленных выше. При общем классическом подходе к модели ионного диода предложена ее модификация, учитывающая специфику извлечения дейтронов из плазмы ионного источника, коаксиаль-но охватываемого цилиндрическим катодом, и использование дейтерированного плазмообразу-ющего электрода.
2. МАЛОГАБАРИТНЫЕ КОАКСИАЛЬНЫЕ ПЛАЗМЕННЫЕ ИОННЫЕ ДИОДЫ С МАГНИТНОЙ ИЗОЛЯЦИЕЙ ПОСТОЯННЫМ ПОЛЕМ
На рис. 1 представлен схематический разрез коаксиального плазменного дейтронного диода с системой подавления электронной проводимости продольным магнитным полем (магнитной изоляцией). Принцип его действия, соответствует техническому решению [7], в котором образование плазмы, содержащей дейтроны, осуществлялось при фокусировке излучения импульсного
4
Рис. 1. Схема коаксиального ионного диода с магнитной изоляцией электронов и лазерно-плазменным анодом: 1 — плазмообразующая мишень (анод); 2 — сфокусированное лазерное излучение; 3 — катод; 4 — сборка из кольцевых постоянных магнитов или соленоид; 5 — нейтронообразующая мишень; 6 — плазменный анод.
лазера, работающего в режиме модулированной добротности (длительность импульса до 50 нс), на таблетку из И, Zr или 8е, насыщенную дейтерием до коэффициента стехиометрии > 1 (лазерную плазмообразующую мишень).
В такой диодной системе роль внутреннего анода принимает на себя поток лазерной плазмы, распространяющийся в продольном направлении со скоростью V ~ 105 м/с. Это значение соответствует плотности потока лазерного излучения на плазмообразующей мишени q ~ 1014 Вт/м2 и экспериментальным функциям распределения дейтронов по скоростям в лазерной плазме, полученным на времяпролетном спектрометре с магнитным энергетическим фильтром, и опубликованным в работах [8—10]. Из анализа экспериментальных данных следует, что в рассматриваемой области изменения q скорость переднего плазменного фронта слабо зависит от этого параметра (V ~ q1/4), а продольная скорость разлета плазмы в отсутствие магнитного поля примерно в два раза превышает поперечную скорость разлета. Этот факт косвенно подтверждается и коллекторными измерениями, проведенными авторами. Они показали, что разлет дейтронов осуществляется в телесный угол А^0 ~ 1.6 ср.
Из указанных экспериментальных работ следует, что на стадии разлета, когда размер плазменного образования достигает значения 10а, где а ~ 10-3 м — радиус пятна фокусировки лазерного излучения на мишень, скорость разлета плазмы фиксируется, достигая значения, указанного выше, и происходит "закалка" ионизационного со-
стояния на уровне нескольких процентов от состояния полной ионизации.
Плазма состоит как минимум из трех компонентов: дейтронного, металлического и электронного. Пересчет экспериментальных энергетических спектров дейтронов на скоростные распределения показал, что фронт разлетающегося дейтронного компонента существенно опережает фронт сопутствующих металлических ионов. Таким образом, на этапе извлечения подавляющего числа дейтронов ионы сопутствующего металла из плазмы не извлекаются.
Из энергетических соотношений, приведенных в [9], вытекает приближенная связь между начальной температурой плазмы 90 и скоростью V:
(У
■1)2 м V2
4у
(1)
где у — показатель адиабаты (в рассматриваемом случае у = 5/3), Ы& — масса дейтрона, е — элементарный электрический заряд. При этом в процессе разлета плазмы изменение температуры и плотности следует адиабатическому закону
п 2/30 = со^.
(2)
На основании экспериментальных данных, для оптимальных по выходу дейтронов условий фокусировки излучения лазера в диапазоне энергий лазерного импульса Ж = (0.1—1.5)Дж, в работе [10] была получена следующая эмпирическая формула для полного числа дейтронов, которое
е
может эмитировать такой лазерный источник дейтронов в телесный угол Д^0:
^¿(Ж) - 2 х l0[isiW. (3)
Опыт изготовления лазерных мишеней показал, что величина коэффициента стехиометрии по дейтерию может лежать в пределах = 1—2.
При малых энергиях, (4—40) мДж, зависимость V не является линейной и может быть задана графически в виде кривой, полученной путем интерполяции соответствующих экспериментальных данных из работы [11] и представленной на рис. 2. При этом число извлекаемых дейтронов из ионного источника также было пропорционально
Извлечение дейтронов из плазмы и последующее их ускорение осуществляется в радиальном направлении к цилиндрической мишени, охватывающей плазменную струю. Для этого на анод диода от генератора импульсного напряжения подается импульс ускоряющего напряжения с амплитудой около 150 кВ. В качестве такого импульсного источника высокого напряжения использовались импульсный высоковольтный трансформатор с ферромагнитным сердечником и генератор Аркадьева—Маркса.
Ускоренные дейтроны бомбардировали мишень в виде титановой пленки, напыленной на металлическую подложку и насыщенную дейтерием. В результате ядерной реакции п)3Не образовывался поток нейтронов.
С помощью магнитного поля осуществлялось подавление электронного тока с мишени, возникающего в результате ионно-электронной и автоэлектронной эмиссии. Этот ток в диодных системах с плазменным анодом может в несколько раз превышать ток ускоренных дейтронов и отрицательно влиять на энергетический КПД ускорения дейтронов. Механизм закорачивания ускоряющего зазора электронами связан с захватом электронов плазмой и последующим перетеканием заряда на сплошной анодный электрод. Захват электрона происходит в результате потери его энергии на столкновениях в плазме при условии, что эти потери превышают начальную энергию электрона, стартующего с катода.
При дейтронных токах, соответствующих нейтронному потоку более 109 н/с, электростатический метод подавления электронной проводимости с помощью сетчатого электрода с электрическим смещением перестает быть эффективным, т.к. последний сам становится источником электронной эмиссии [3]. Поэтому было предложено использовать для подавления электронной проводимости в ускорительной трубке магнитные поля [7]. Под действием магнитного поля электроны движутся по циклоидальным траекториям и при определенном критическом значении ин-
2 х 1013
1 х 1013 -
10
20
30 V, мДж
Рис. 2. Зависимость N(¡(W числа дейтронов от энергии лазерного импульса, полученная для циркониевой плазмообразующей мишени, насыщенной дейтерием с коэффициентом стехиометрии ^ = 1.4.
дукции Всг перестают захватываться анодной плазмой и замыкать ускоряющий промежуток. В этом случае минимальное значение радиальной координаты электрона всегда превышает максимальное значение радиальной координаты плазменной поверхности. Такой прием подавления электронной проводимости диода принято называть магнитной изоляцией ускоряющего промежутка.
В отсутствие электрического поля продольное магнитное поле в лазерных или или вакуумно-ду-говых источниках дейтронов, характеризуемых большим телесным углом разлета плазмы на выходе, уменьшает апертуру дейтронного потока за счет создания перепада магнитных давлений в области плазменной границы.
Результаты экспериментального исследования этого процесса описаны в работе [12]. Обобщая данные этого
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.